3. Несохранение чётности в слабых взаимодействиях. Опыт Ву

К 1957 г. закон сохранения чётности превратился в догму. Поэтому очень мало физиков проявляло желание тратить силы на улучшение оценки по сохранению чётности, которую и так считали практически абсолютной. Поэтому можно понять их удивление, когда в 1957 г. было обнаружено, что чётность не сохраняется в слабых взаимодействиях.

Начало сомнениям положили эксперименты по взаимодействию ^- -мезонов с протонами, когда были открыты две частицы, названные впоследствии «странными». Эти две частицы, которые поначалу получили название  и  -частицы (в настоящее время К⁺ -мезон) испытывали последующий распад по следующей схеме

(12.9)

Все распады долгие 10^-8с и «слабые». Так как спины  ⁺ и ⁺ нулевые, то чётность  ⁺ -положительная, а ⁺ отрицательная. Действительно

Таким образом, возникла дилемма: либо существуют практически неразличимые частицы с противоположными чётностями, либо чётность не сохраняется в слабых взаимодействиях. Ву с сотрудниками взялись разрешить этот парадокс. Во-первых, они обратили внимание, что закон сохранения чётности нашёл очень хорошее подтверждение лишь в экспериментах, связанных с сильными взаимодействиями (например -распад), либо с электромагнитными (-переходы между уровнями). Во-вторых, никто не проверял насколько этот закон надёжен в случае слабого взаимодействия (например, -распад).

В опыте Ву изучался -распад поляризованных (т.е. с определённым направлением спина) ядер : (см. рис. 12.2).

При преобразовании чётности спины J не изменяют своих направлений, а импульсы р₁ и р₂, а также соответствующие им интенсивности D₁ и D₂ изменяются. Инвариантность относительно операции чётности привела бы к тому, что первоначальную и обращённую по чётности ситуацию нельзя было бы различить. Тогда (см. рис. 12.2) в обоих положениях были бы идентичные интенсивности (D₁=D₂). Таким образом, из требования сохранения чётности вытекает, что интенсивность электронов, испущенных параллельно J, должна быть в точности такой же, как интенсивность электронов, испущенных антипараллельно J. В эксперименте г-жи Ву и сотрудников интенсивности пучков электронов, испущенных по направлению и против направления спина, что достигалось обращением поляризации ядер ⁶⁰Со.



P₂



P₁

D₁

Рис. 12.2. Идея эксперимента г-жи Ву и сотрудников. Поляризованное ядро ⁶⁰Со испускает электроны с импульсами р₁ и р₂ . Исходное положение показано слева, а обращенное при преобразовании чётности – справа.

В радиоактивном источнике при комнатной температуре спины ядер ориентированы хаотически, а чтобы спины всех ядер источника имели одно и то же направление, надо поляризовать ядра. Скорости переходов для электронов, испущенных параллельно и антипараллельно J, только тогда и можно будет сравнивать. Чтобы понять, как производился конкретный эксперимент, рассмотрим гипотетический распад, схема которого показана на рис. 12.3.

Ядро со спином J=1 и положительным g -фактором (g>0) распадается с испусканием электрона и антинейтрино в состояние с J=0. Чтобы поляризовать ядра, образец помещают в сильное магнитное поле В и охлаждают до очень низких температур Т. Магнитные подуровни начального состояния E₀ расщепляются, как это показано на рис. 12.3. Энергия состояния с магнитным квантовым числом m определяется формулой:

E(m)=E₀ – g _N mB, (12.10)

где _N –ядерный магнетон Бора, а отношение заселённостей N(m’)/N(m) двух состояний с соответствующими магнитными числами даётся фактором Больцмана:

. (12.11)

Отсюда, используя формулу (12.10), получаем

. (12.12)

Таким образом, если выполнено условие kT<< g_NB, то только самый низкий зеемановский уровень будет заселён, ядра полностью поляризованы, а их спины выстроены по направлению магнитного поля.

Р ис.12.3. а) -  -распад из состояния со спином J=1 в состояние со спином J=0.

б) -при очень низких температурах в сильном магнитном поле заселён только самый низкий зеемановский уровень, ядра полностью поляризованы и их спины направлены вдоль поля В.

Данный эксперимент требует прекрасного владения многими методами экспериментальной физики. Радиоактивные ядра ⁶⁰Со вводят в кристалл нитрата церия-магния, а затем этот кристалл охлаждают до температуры 0,01 К путём адиабатического размагничивания. Магнитное поле, удовлетворяющее условию (12.13), должно быть очень большим. Чтобы его создать используют парамагнитные атомы. Тогда поле в области ядра будет создаваться главным образом его электронной оболочкой. Кроме того, радиоактивный источник должен иметь малую толщину, чтобы электроны могли свободно его покидать и попадать в счётчик, расположенный внутри криогенной установки рис.12.4 а. Полученные экспериментальные кривые показаны на рис. 12.4 б.





Рис. 12.4. а –схема установки в опыте Ву для измерения -излучения, испускаемого поляризованными ядрами.

б -результаты самого первого эксперимента, установившего несохранение чётности.

1 Hofstadter R., Fechter H., McIntire J., A., Phys. Rev., 92, 978, (1953)

2 Bohr N., Nature 137, 344 (1936)

3 Von Weizsacker C. F., Zs. Phys., 96, 431 (1935)

4 Dartlett J. H., Phys. Rev., 41, 370 (1932)

5 Elsasser W. M., Journ. Phys. Rad., 4, 549 (1933); ibid 5, 625 (934)

6 Mayer M. G., Phys. Rev., 74, 235 (19480; ibid 75, 1969 (1949); ibid 78, 16 (1956)

7 Haxel O., Jensen J. H. D.,Sues H., Phys. Rev., 75, 1766 (1949)

8 Gamov G., Zs. Phys., 51, 204 (1928).

9 Condon E. U., Gurney R. W., Phys. Rev. 33, 127 (1929)/

10 W.E. Lamb, Phys. Rev., 55, 190 (1939)

11 R.L. Mossbauer, Z. Physic., 151, 124 (1958)

12 R.L. Mossbauer, Z. Naturforsch., 14a, 211 (1959)

13 Bohr N., Phil. Mag., 25, 10 (1913)

14 Bethe H., Ann. Phys., 5, 325 (1930)

15 Bloch F., Ann. Phys., 16, 285 (1933)